摘要:本文建立了90 nm工艺下的绝缘体上硅浮体器件和选择性埋氧层上硅器件模型, 通过器件电路混合仿真探究了工作温度对上述两种结构的多级反相器链单粒子瞬态脉冲宽度以及器件内部电荷收集过程的影响. 研究表明, N型选择性埋氧层上硅器件相较于浮体器件具有更好的抗单粒子能力, 但P型选择性埋氧层上硅器件的抗单粒子能力在高线性能量转移值下与浮体器件基本相同. 同时电荷收集的温度相关性分析表明, N型选择性埋氧层上硅器件只存在漂移扩散过程, 当温度升高时其电荷收集量变化很小, 而N型浮体器件存在双极放大过程, 电荷收集量随着温度的升高而显著增加; 另外, P型选择性埋氧层上硅器件和浮体器件均存在双极放大过程, 当温度升高时P型选择性埋氧层上硅器件衬底中的双极放大过程越来越严重, 由于局部埋氧层的存在, 反而抑制了其源极的双极放大过程, 导致它的电荷收集量要明显少于P型浮体器件. 因此选择性埋氧层上硅器件比浮体器件更好地抑制了温度对单粒子瞬态脉冲的影响.
关键词: 选择性埋氧层/
单粒子瞬态/
电荷收集/
温度相关性

English Abstract

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SOI(silicon on insulator)器件是一种 “硅/绝缘层/硅” 三层结构的新型硅基半导体器件, 具有更小的寄生电容、更快的运行速度和更低的功耗^[1,2]. 其全介质隔离结构能够消除传统体硅CMOS (complementary metal oxide semiconductor)电路中的闩锁效应, 抑制衬底的脉冲电流干扰, 同时很小的电荷收集体积使它具有更好的抗单粒子能力^[3-5]. 尽管SOI器件在电学性能上表现出许多优势, 但其内部中性体区电学悬空会产生不同程度的浮体效应, 导致器件阈值电压漂移, 寄生双极放大晶体管易于开启, 增加SOI器件的单粒子瞬态脉冲持续时间^[6-8]. 为了减弱SOI器件的浮体效应, 文献[9,10]采用消除沟道下方部分埋氧层的工艺来使顶层硅膜与衬底相通, 利用埋氧层空洞将沟道中碰撞电离产生的电荷导入衬底减小中性体区的电势, 同时依然具备SOI器件优越的电学性能, 这种改善结构被称为选择性埋氧层(selective buried oxide, SELBOX)结构. 但是当高能粒子入射SELBOX SOI器件后其衬底中电离产生的电子或空穴也会通过埋氧层空洞被顶层硅膜中的有源区收集, 对单粒子瞬态脉冲高度和宽度产生影响, 进而导致电路输出信号出错甚至电路烧毁. 因此有必要对SELBOX SOI器件的单粒子效应进行研究.
半导体器件工作在空间环境中, 不仅会受到各种射线和粒子的辐射影响, 还会受到极端温度的影响(受阳光直射一面的设备温度可高达100 ℃以上, 而背阴一面的设备温度可低至–200 ℃). 温度会影响半导体器件内部载流子的输运过程、碰撞电离过程, 进而会导致器件内部的电荷收集过程(如漂移、扩散、双极放大等)以及单粒子瞬态脉冲发生变化^[11]. 近期, 蔡莉等^[12]研究了不同工作温度下0.15 $ {\text{μ}}{\rm m}$工艺的薄膜晶体管结构SRAM单粒子翻转情况, 辐照试验表明当Cl离子入射时工作温度从215 K增加到353 K, SRAM 单粒子翻转截面增加了257%. Liu等^[13]针对0.5 $ {\text{μ}}{\rm m}$工艺的部分耗尽型SOI加固SRAM器件进行了¹²C重离子的单粒子翻转辐照试验, 研究发现工作温度从293 K升高到388 K时SRAM器件的单粒子翻转截面增加了98%. 另外, 当前体硅器件以及SOI浮体器件单粒子效应的温度相关性模拟分析表明^[14,15], 温度升高加剧了器件内部的双极放大作用, 导致晶体管漏极电荷收集量增加, 最终引起单粒子瞬态脉冲宽度的增加. 然而工作温度对SELBOX SOI器件的单粒子效应机制的影响目前还尚未清楚, 因此研究其单粒子效应的温度相关性对于SLEBOX SOI器件在宽范围温度下的应用和进一步改善SOI结构具有重要意义.
本文分别建立了SOI浮体器件和SELBOX SOI器件模型, 运用器件混合仿真手段模拟了SOI多级反相器链的单粒子瞬态响应过程, 对比研究了两种SOI器件的瞬态电流脉冲和反相器链输出节点的瞬态电压脉冲变化, 并探究了200—450 K范围的工作温度对单粒子瞬态脉冲宽度的影响, 深入分析了在不同温度下两种SOI器件内部的电荷收集过程, 研究结果对极端温度环境下SOI器件的抗辐射加固和未来SOI结构的开发具有重要的指导性作用.

本文利用Sentaurus TCAD工具包分别建立了90 nm工艺下的SOI浮体器件和SELBOX SOI器件模型, 如图1所示, 整个器件尺寸为10 $ {\text{μ}}{\rm m}$ × 10 $ {\text{μ}}{\rm m}$×10 $ {\text{μ}}{\rm m}$, 其中SOI NMOS管和SOI PMOS管的长宽比分别为W_N∶L_N = 280 nm∶90 nm, W_P∶L_P=480 nm∶90 nm. 为了使所建模型的电气性能更接近真实器件, 本文通过调整源漏轻掺杂(LDD) 浓度、阈值电压掺杂浓度以及冠状(Halo)掺杂浓度, 对两种SOI器件物理模型进行工艺校准, 即所建物理模型的输出曲线和转移曲线分别与 SPICE (simulation program with integrated circuit emphasis)模型的电学特性曲线对比, 使它们在数值上处于同一数量级, 器件的具体工艺参数如表1所列. 随后开展三级反相器链的器件电路混合模拟仿真实验, 逻辑输入端输入低电平, 逻辑输出节点1的单粒子瞬态电压脉冲信号经过缓冲节点2的传播衰减后在节点3输出最终的电压脉冲信号, 其中 SPICE 模型采用亚利桑那州立大学的 90 nm工艺BSIM4 SPICE集约模型^[16], 如图2所示.

参数	数值
多晶硅厚度/$ {\text{μ}}{\rm m}$	0.15
栅氧层厚度/nm	1.4
埋氧层厚度/$ {\text{μ}}{\rm m}$	0.16
埋氧层镂空宽度/$ {\text{μ}}{\rm m}$	0.09
N型衬底浓度/cm–3	1×1016
N阱/P阱浓度/cm–3	5×1017
源/漏浓度/cm–3	2×1020
源/漏轻掺杂 (LDD) 浓度/cm–3	1×1019
阈值电压掺杂浓度/cm–3	7.6×1018
冠状 (Halo) 掺杂浓度/cm–3	2×1018

表1SOI器件工艺参数
Table1.Technologic parameters of SOI devices.

图 1 器件物理模型　(a) 器件整体模型; (b) SELBOX SOI器件有源区截面; (c) 浮体器件有源区截面
Figure1. Device physical models: (a) The whole structure of devices; (b) the cross section of SELBOX SOI device; (c) the cross section of floating-body device.

图 2 三级反相器链
Figure2. Three-level inverter chains.

当器件特征尺寸达到深亚微米级时, 经典漂移扩散模型已经不能精确地描述非局部效应(列如速度过冲)，还会造成器件过早击穿. 因此本文中载流子输运过程采用更适合于深亚微米级短沟道器件的流体动力学模型, 它包含的主要基本方程如下:
泊松方程:

$\nabla \cdot \varepsilon \nabla \varphi = - q\left( {p - n + N_{D}^ + - N_{A}^ - } \right),$

载流子连续性方程:

$\nabla \cdot {{{J}}_{{{N}}}} = q{R_{{\rm{net}}}} + q\frac{{\partial n}}{{\partial t}},$

$ - \nabla \cdot {{{J}}_{{{P}}}} = q{R_{net}} + q\frac{{\partial p}}{{\partial t}},$

电子和空穴流密度方程:

$\begin{split}{{{J}}_{{{N}}}} = & {\mu _N}(n\nabla {E_C} + k{T_{N}}\nabla n - nk{T_{N}}\nabla \ln {\gamma _{N}} \\ & + {\lambda _n}f_n^{{\rm{td}}}kn\nabla {T_{N}} - 1.5nk{T_{N}}\nabla \ln {m_{N}}),\end{split}$

$ \begin{split} {{{J}}_{{{P}}}} = & {\mu _{P}}(p\nabla {E_V} - k{T_{P}}\nabla p + pk{T_{P}}\nabla \ln {\gamma _{P}} \\ & - {\lambda _p}f_p^{td}kp\nabla {T_{P}} + 1.5pk{T_{P}}\nabla \ln {m_{P}}), \end{split} $

其中的基本物理参量$ \varepsilon $为介电常数, q为基本电荷量, p和n为空穴和电子密度, $ N_D^ + $和$N_A^ - $为电离的施主和受主浓度, $ {\mu _{N}}$和 $ {\mu _{P}}$为硅材料中的电子和空穴的迁移率, T_N和T_P为电子和空穴的热力学温度.
考虑到深亚微米SOI器件中薄栅氧、超薄硅层以及高沟道掺杂所产生的量子效应, 传输方程中还采用了密度梯度模型, 其自相容地与泊松方程和载流子连续方程解算量子势方程, 量子势是载流子浓度和浓度梯度的函数, 器件模拟中通过引入量子势来考虑量子效应.
在数值器件模拟中采用的其他物理模型还包括掺杂、温度相关的SRH复合模型和Auger复合模型, 高浓度掺杂下的禁带变窄模型同时考虑了掺杂、温度、电场以及载流子之间的散射和碰撞电离模型对迁移率的影响. 上述这些影响MOSFET (metal-oxide-semiconductor field-effect transistor)的电学特性的物理模型详见半导体器件仿真工具^[17].
在辐照模拟过程中, 首先计算器件物理模型和SPICE模型搭建的混合电路的电学特性, 求得稳态解, 在此基础上耦合单粒子辐射模型, 然后计算得出瞬态解. 其中单粒子辐射模型采用Gaussian分布建模, Gaussian时序分布有0.25 ps的延迟, 轰击粒子的初始入射半径为0.05 $ {\text{μ}}{\rm m}$, 入射深度为10 $ {\text{μ}}{\rm m}$, 其他参数为TCAD默认设置. 详细求解高能粒子引起的电子空穴对产生率G的基本方程式如下:
其中的基本物理参量$ \varepsilon $为介电常数, q为基本电荷量, p和n为空穴和电子密度, $ N_D^ + $和$N_A^ - $为电离的施主和受主浓度, $ {\mu _{N}}$和 $ {\mu _{P}}$为硅材料中的电子和空穴的迁移率, T_N和T_P为电子和空穴的热力学温度.

$ G\left( {l,w,t} \right) = {G_{{\rm{LET}}}}\left( l \right) \times R\left( {w,l} \right) \times T\left( t \right), $

${G_{{\rm{LET}}}}\left( l \right) = \frac{1}{{{\rm{\pi }}w_t^2}}\left( {1 + {\rm{LET}}\_f\left( l \right)} \right),$

$R\left( {w,l} \right) = {\rm{exp}}\left( { - {{\left( {\frac{w}{{{w_t}\left( l \right)}}} \right)}^2}} \right),$

$T\left( t \right) = \frac{{2 \times {\rm{exp}}\left( { - \left( {\dfrac{{t - {t_0}}}{{\sqrt 2 \cdot {s_{{\rm{hi}}}}}}} \right)} \right)}}{{\sqrt {2{\rm{\pi }}} \cdot {s_{hi}}\left( {1 + erf\left( {\dfrac{{{t_0}}}{{\sqrt 2 \cdot {s_{{\rm{hi}}}}}}} \right)} \right)}},$

其中, LET_f(l)为辐射产生的线性能量转移值(linear energy transfer, LET), l为入射深度, w_t(l)为高能粒子入射半径, t₀为初始入射时间, s_hi为Gaussian时序分布特征延迟时间.

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3.1.SELBOX SOI器件与浮体器件的瞬态脉冲对比

图3所示为室温下用不同LET值的高能粒子分别入射N型浮体器件和SELBOX SOI器件后的瞬态电流以及输出节点3的瞬态电压. 从图中可以观察到, 尽管SELBOX SOI器件产生的瞬态电流脉冲高度要高于浮体器件, 但它的电流脉冲持续时间要比浮体器件短, 并且在同一LET值下其输出节点3的电压脉冲变化宽度也要小于浮体器件, 可见N型SELBOX SOI器件比N型浮体器件有更为优异的抗单粒子能力.
图 3 室温下SOI NMOS及输出节点3的单粒子瞬态脉冲　(a) 瞬态电流脉冲; (b) 瞬态电压脉冲
Figure3. Single-event-transient pulse of SOI NMOS and output 3 at room temperature: (a) Current pulse; (b) voltage pulse.

图4所示为室温下不同LET值的高能粒子分别入射P型浮体器件和SELBOX SOI器件后的瞬态电流以及输出节点3的瞬态电压. 与高能粒子入射N型SOI器件结果不同, SELBOX SOI器件在低LET值下的瞬态电流脉冲宽度和瞬态电压脉冲宽度都要小于浮体器件, 但是随着LET值的不断增大, 两种P型SOI器件的抗单粒子能力相近.
图 4 室温下SOI PMOS及输出节点3的单粒子瞬态脉冲　(a) 瞬态电流脉冲; (b) 瞬态电压脉冲
Figure4. Single-event-transient pulse of SOI PMOS and output 3 at room temperature: (a) The current pulse; (b) the voltage pulse.

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3.2.入射SOI器件时反相器链瞬态脉冲的温度相关性

为了研究工作环境温度对物理器件及输出节点的单粒子瞬态脉冲的影响, 模拟中选取LET值为40 MeV·cm²/mg的高能粒子分别在200, 250, 300, 350, 400 和450 K的温度下轰击浮体器件和SELBOX SOI器件, 文中采用国际上通用的半高宽(电流或电压峰值的一半)作为脉冲宽度.
图5为高能粒子入射N型浮体器件和SELBOX SOI器件的脉冲宽度与温度的关系. 从图5 (a)可以观察到, SELBOX SOI器件的电流脉冲宽度随温度的升高而增加, 且增加的幅度要远远小于浮体器件. 从图5 (b)观察到, 在电压脉冲传播至节点3后, SELOBX SOI器件的输出电压脉冲宽度随温度升高几乎不变. 可见N型SELBOX SOI器件瞬态脉冲宽度相较于浮体器件受温度的影响较小.
图 5 SOI NMOS及输出节点3的脉冲宽度随温度的变化 (a) 瞬态电流脉冲宽度的变化; (b) 瞬态电压脉冲宽度的变化
Figure5. The pulsewidth of SOI NMOS and output 3 at different temperatures: (a) Changes of the current pulsewidth; (b) changes of the voltage pulsewidth.

图6为高能粒子入射P型浮体器件和SELBOX SOI器件时脉冲宽度与温度的关系. 对比浮体器件的脉冲宽度可以发现, SELBOX SOI器件的电流脉冲宽度和电压脉冲宽度在300 K以下要高于浮体器件, 随着温度逐渐升高, 其瞬态电流脉冲宽度和电压脉冲宽度反而要小于浮体器件. 但纵观200—450 K整个温度区间, P型SELBOX SOI器件的电流脉冲宽度和电压脉冲宽度的变化量均要小于浮体器件. 可见尽管温度对两种SOI器件的单粒子脉冲宽度都产生了一定影响, 但SELBOX结构有效抑制了温度对P型SOI器件单粒子效应的影响.
图 6 SOI PMOS及输出节点3的脉冲宽度随温度的变化 (a) 瞬态电流脉冲宽度的变化; (b) 瞬态电压脉冲宽度的变化
Figure6. The pulsewidth of SOI PMOS and output 3 at different temperatures: (a) Changes of the current pulsewidth; (b) changes of the voltage pulsewidth.

当单粒子入射处于关闭状态的晶体管时, 器件内部会产生电子空穴对, 同时部分电子或空穴被漏极收集导致晶体管被迫导通, 不同温度下漏极收集的电荷量不同, 使晶体管产生不同宽度的瞬态脉冲, 并在整个反相器链中逐级传播. 因此可从电荷收集的角度分析温度对浮体器件和SELBOX SOI器件的单粒子瞬态脉冲的影响, 这里模拟不同温度下SOI器件分别在有源极和无源极时的电荷收集过程, 讨论分析两种SOI器件在电荷收集过程中的漂移扩散和双极放大效应的温度相关性.
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4.1.SOI NMOS的电荷收集的温度相关性分析

图7 所示为在不同温度下SOI NMOS的电荷收集量. 从图7 (a)可以看出, 90 nm工艺下的浮体器件不只有漂移扩散过程, 还产生了显著的双极放大过程, 这是因为全介质隔离的结构使得电离产生的空穴无法导出, 电势被抬高后源体结正偏导致大量电子从源极注入. 温度引起热载流子的碰撞电离率产生变化的关系式为$ \alpha = A{\rm{exp}}\left( { - {E_i}/kT} \right)$, 其中E_i为3, E_g为禁带宽度, A为材料系数, k为玻尔兹曼常数, T为热力学温度. 当温度升高时, 沟道中获得能量的高能热载流子^[18]通过碰撞电离激发更多的空穴, 不断抬高体电势, 使得双极放大持续时间增加, 导致漏极收集的电荷量随温度升高而增加.
图 7 在不同温度下SOI NMOS的电荷收集量　(a) 浮体器件; (b) SELBOX SOI器件
Figure7. The charge collection of SOI NMOS at different temperatures: (a) Floating-body device; (b) SELBOX SOI device.

从图7 (b)可以看到, SELBOX SOI器件的电荷收集过程与浮体器件有所不同, 在有源极时收集的电荷量要低于无源极时的电荷量, 说明源漏极都起到了收集电荷的作用, 并不存在双极放大效应, 这和文献[19,20]中100 nm工艺以下的N型器件电荷收集过程类似, 主要原因是由于局部埋氧层的存在, 顶层硅膜中产生的电子空穴对较少, 并且电离产生的空穴通过埋氧层空洞被底电极收集致使中性体区电势没有抬高, 抑制了源–中性体区–漏构成的NPN晶体管的双极放大作用. 温度造成晶格振动引起的散射概率变化的关系式为: 声学波分支的散射概率P∝m^*2· T^3/2, 其中m^*为电子有效质量, T为热力学温度; 光学波分支的散射概率$P \propto {{\rm{m}}^{^{\rm{*}}1/2}} \cdot {{\rm{e}}^{ - \textstyle\frac{{\hbar {\rm{\omega }}}}{{{\rm{kT}}}}}} $, 其中$ \hbar $为普朗克常数, $\omega $为角频率^[21]. 当温度升高时, 晶格振动越剧烈, 粒子散射越强, 导致埋氧层下方电离的部分电子通过镂空通道被漏极收集, 因此漏极收集的电荷量逐渐增加.
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4.2.SOI PMOS的电荷收集的温度相关性分析

图8所示为在不同温度下SOI PMOS的电荷收集量. 从图8 (a)可以看出, P型浮体器件的电荷收集量受温度影响的变化趋势, 和N型浮体器件的电荷收集过程类似. 图9所示为SOI器件产生双极放大的原理图. 从图9 (a)可以看到, 由于埋氧层的完全隔离, 器件不会受到衬底中的寄生双极晶体管的影响^[22], 在无源极条件下漏极收集的电荷量随着温度的升高只是小幅增加. 而在有源极条件下浮体器件源极注入的电荷量随着温度的升高而显著增加（如图8 (a)所示）, 主要原因是温度的升高使得高能热载流子增加, 导致碰撞电离产生的电子滞留在中性体区拉低电势, 使得漏–中性体区–源构成的PNP晶体管开启, 源极大量注入空穴, 最后被漏极收集.
图 8 在不同温度下SOI PMOS的电荷收集量　(a) 浮体器件; (b) SELBOX SOI器件
Figure8. The charge collection of SOI PMOS at different temperatures: (a) Floating-body device; (b) SELBOX SOI device.

图 9 SOI器件产生双极放大的原理　(a) 浮体器件; (b) SELBOX SOI器件
Figure9. The bipolar amplification effect of SOI devices: (a) Floating-body device; (b) SELBOX SOI device.

从图8 (b)可以看到, 与N型SELBOX SOI器件的情况完全不同, P型SELBOX SOI器件在去掉源极的情况下漏极收集的电荷量随着温度的升高显著增加. 根据图9 (b)所示, 此时器件内部只存在寄生晶体管BJT1, 当单粒子入射后N阱与P阱之间的PN结被穿通, 电子大量运动到N阱中, 使其电势下降, 而P阱由于空穴的积累, 电势被抬高, 导致N阱和P阱之间的PN结正偏, 当温度升高时P阱到P阱接触以及N阱到N阱接触之间的电阻都将变大^[23], 使得N阱与P阱之间的电势差随着温度的升高而增加, 这样就直接导致大量空穴从衬底进入N阱中, 除去一些空穴和电子复合外, 另一部分空穴通过埋氧层空洞被漏极收集, 最终使得无源极时漏极收集的电荷随着温度的升高而增加(如图8 (b)所示). 但是对比有无源极时的电荷收集过程, 可以看到构成寄生晶体管BJT2的源极注入的电荷量随着温度的升高反而下降了, 这与文献[24]中体硅器件产生的双极放大效应随着温度的升高而增加恰恰相反, 主要是因为N阱与P阱之间的PN结面积要远大于源极与N阱之间的PN结面积, 根据上述无源极时的电荷收集原理, 当温度升高时从P阱注入N阱的空穴变多, 但由于局部埋氧层的阻隔, 注入N阱的空穴不能完全被漏极收集, 导致N阱电势有所抬高, 使得源极与N阱之间的电势差减小, 从而源极注入电荷变少.

本文建立了90 nm工艺下的浮体器件和SELBOX SOI器件模型, 通过器件混合模拟研究了SOI器件的单粒子脉冲和电荷收集的温度相关性. 在室温下N型SELBOX SOI器件的抗单粒子能力有明显提升, 而P型SELBOX SOI器件的抗单粒子能力在高LET值下基本不变. 单粒子瞬态脉冲的温度相关性模拟表明, SELBOX SOI器件有效削弱了温度对单粒子脉冲宽度的影响. 从电荷收集的温度相关性分析得出, N型和P型浮体器件都具有显著的双极放大效应, 当温度升高时, 高能热载流子引起的碰撞电离愈发严重, 加剧了其双极放大效应; 而N型SELBOX SOI器件只存在漂移扩散效应, 温度升高并没有对漏极的电荷收集量产生很大影响; 对于P型SELBOX SOI器件, 温度升高加剧P阱–N阱–—漏极构成的晶体管双极放大效应, 但有效抑制了漏极–体区–源极构成的晶体管双极放大效应, 使其漏极电荷收集量要少于P型浮体器件. 以上结论为SELBOX SOI器件广泛应用在200—450 K范围的空间环境以及未来开发更优异的SOI结构提供理论基础.